燃烧理论第5章新.docx

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燃烧理论第5章新

第五章预混合气体火焰

5.1概述

讨论预混合气体火焰问题就是要研究着火前燃料与氧化剂已经均匀混合成可燃混合气中的火焰传播机理。

在预混合火焰的传播过程中化学反应速度、传热、流动、扩散等都起着各自的重要的作用。

例如，汽油机中的燃烧是预混合火焰，火焰能在极短时间内传遍整个燃烧室，很重要的因素就是发动机在高速运动时气缸内有足够的气流及湍流强度，使燃烧能力大大增强。

在低温时化学反应速度慢，与扩散及传热相比，它在燃烧过程中所需的时间长。

因此，化学反应动力学（即反应速度）对火焰的传播起控制作用（即对燃烧过程起主要作用）。

在高温时则化学反应速度极快，而扩散与传热却相对是速度慢的环节。

因而，扩散与传热对火焰的传播起着控制作用。

预混合气体的火焰锋面将燃料混合气体与燃烧产物分开。

火焰锋面及其前后成分、温度、密度、速度、压力等的分布情况如图5-5（b）所示。

由于燃烧过程是复杂的化学反应过程，通常它是由许多个中间反应过程所组成。

因而，在火焰锋面处有许多复杂的、不稳定的、极为活泼的中间产物。

所有上述变量随火焰锋面厚度方向的变化情况称之为火焰的结构。

5.2燃烧分类（爆燃与缓燃）

在燃烧现象中，火焰的传播速度与气流的流动状态及速度有关。

当火焰的传播速度大到有激波出现并同时伴随着燃烧时，在火焰锋面两侧有很大的压力突变，称之为爆燃（爆震波、爆轰，取决于所在学科，见下表），此时火焰锋面随同爆震波一起前进，燃烧速度（即火焰传播速度）极快。

当载气流的流速较低时燃烧速度较慢。

火焰锋面前后的压差较小，称之为缓燃，一般的工业及生活中的燃烧均属此类。

表5-4所示为一些预混合气的爆震速度。

燃速（m/s）

011010010003000

Deflagration

Detonation

力学

爆燃

爆轰

热物理

慢燃

快燃

爆震

安全

缓燃

爆燃

按流动

状态分

Laminarcombustion

Turbulentcombustion

层流燃烧

湍流燃烧

下面讨论上述两种燃烧现象与载气流速度及燃烧前后压力变化的关系。

图5-2所示为一水平安置的内部充满可燃混合物的等截面圆管，火焰面从管的左端向管内传播。

图5-2在可燃混和气的水平管内的反应锋面的传播

设燃烧波以稳定的速度沿管向右传播。

如取运动着的波面为坐标，取该处为x=0，则可将该波面看作静止的，可燃混合气以恒速（即燃烧速度）流向反应波处，并认为波前方的反应物及波后面的产物各自为均匀的、无粘性并不导热的，下标s及f分别代表反应物及产物，由一维的质量守恒、动量守恒及能量守恒方程对介质从s状态到f状态的流动有:

（连续方程）（5.1）

（Bernolli动量方程）（5.2）

（能量方程）（5.3）

在这里，焓的定义中还包括化学生成焓在内。

由式（5.1）、式（5.2）合并而得Rayleigh（瑞利）方程：

（5.4）

并可分别地写成：

（5.4a）

式（5.4）的左端实为介质在火焰前后的质量流量的平方，并为定值。

设该值为C，则式（5.4）又可写成：

（5.4b）

故Rayleigh方程在形式上又是pf与1/ρf（或vf）的线性关系式。

在p~1/ρ（或v）图5-3a上，如燃烧前状态为（ps,1/ρs）,可在图上得到S点，满足连续方程及动量方程的关系是过S点的直线。

图5-3Rayleigh图和Hugoniot曲线

（a）Rayleigh图（b）Hugoniot曲线

当流量变化时，Rayleigh线是过S点的直线束。

由于该直线的斜率为：

，故Rayleigh线束在以S点为原点的第一、三限内不存在，如图5-3a所示。

当流量ρu=∞时，Rayleigh线为一条等容线，当ρu=0时，Rayleigh线为一条等压线

将能量方程式（5.3）改写成:

（5.5）

与式（5.4）的Rayleigh方程合并后可得:

（5.5a）

此式为Hugoniot方程式。

因为

所以

式中：

，

为产物及反应物的生成焓；

为燃烧焓（热）

再利用

，且

及气体状态方程后，Hugoniot又可写成

（5.6）

这方程是pf～1/f的双曲线型。

如流动过程中没有燃烧反应，则

Hugoniot曲线是过S点的;如果有燃烧反应则Hugoniot曲线在S点的上方，离开S点距离与反应的发热量成正比，如图5-3b所示。

有燃烧时，火焰锋面后方的流动参数及热力学参数应同时满足Rayleigh方程及Hugoniot方程的要求。

因此，火焰后方的状态参数在p～1/图上是Rayleigh线与Hugoniot线的交点。

将Rayleigh线与Hugoniot线的重叠在一张p～1/图上后就便于研究有流动的燃烧参数变化情况，如图5-4所示。

图5-4Rayleigh与Hugoniot线分析图

从音速与热力学状态参数的关系可知：

（5.12）

故：

（5.13）

即Hugoniot曲线上任一点处的斜率是该点状态下以音速流动的质量流通量的平方的负值。

但并不是过Hugoniot曲线任意点的切线都通过S点。

那些不过S点的切线便不能满足火焰前后的连续流动及动量方程。

换句话说，只有过S点与Hugoniot曲线相切的切线SⅠ，及SⅡ才能满足火焰后的流速为当地音速。

但只有大流量时，即在过S点通向AⅠBE范围的Rayleigh线才能产生压缩波（即pf≥ps），因此,SⅠ的流动为爆震状态（该状态可称之为Chapman-Jouguet爆震状态），而SⅡ尽管也是音速流动，但因是膨胀波，且pf只略小于ps，故它不是爆震状态。

表5-2所载数据表明爆震波与缓燃波的一些差异。

表5-2气体中爆震与爆燃的差异

此外。

在ⅠA范围的流动为强爆震，EⅠ区间为弱爆震，由FⅡ为弱缓燃区，ⅡD为强缓燃区。

可以证明，在直管有燃烧的流动中，其强爆震区的流动是不稳定的，稍有干扰就会转变成Chapman-Jouguet爆震状态,而弱爆震是不能产生的。

也可以证明强缓燃区的有燃烧流动也不能产生。

有关爆震波的结构Zeldovich及Doring等认为:

爆震波是以爆震波速度运动的激波，在此激波之后为被压缩的高温燃烧产物，燃烧产物的状态为Chapman-Jouguet爆震状态同时释放出燃烧热。

图5-5（a）所示为爆震波的结构示意。

图5-5（a）爆震波结构

20%的H2与空气混合气爆震波的物理参数估算值如表5-3所示。

f面即Chapman-Jouguet状态面，平面S为激波锋面，S‘为紧贴激波后的平面。

表5-320%H2与空气混合气爆震波参数

表5-4所示系一些气体的爆震波速度。

从表5-4中可以看出在可燃混合气中增加N2或过量的O2均会便爆震波速度降低。

表5-4一些爆震速度

5.3缓燃（层流燃烧）的基本特征

按Hugoniot曲线对燃烧现象的划分，工业上及日常生活中所涉及的燃烧大多属于弱缓燃区，燃烧速度uo比较慢。

不同的燃烧其燃烧速度范围为几个cm/s到数百cm/s。

在许多方面，缓燃波要比爆震波复杂得多。

这是因为爆震波的速度与外界的干扰几乎毫无关系，它的速度远大于任何干扰过程的速度。

由于燃烧，气体混合物在穿过火焰锋面时被加热膨胀，为了使原有的质量流率能够通过，气体在火焰锋面处必须加速。

故已燃混合物的速度远比新混合物的速度为大。

（图5-5b）中表达了跨越火焰时的速度及其他参数的变化情况，

图5-5（b）缓燃火焰面结构

跨越火焰锋面的压差可由式（5.4a）得:

（5.4c）

例如H2/O2火焰，

故

，此压力差大约只有大气压力的1%左右。

因此，可以认为缓燃是一个等压过程。

究竟是层流火焰还是湍流火焰，与传播速度、管径、混合物的粘度及管型粗糙度等有关。

本章将先讨论层流火焰，然后再扩展到湍流火焰。

当然，后者是一个人们最为关心的问题。

为了便于说明问题，我们首先以图5-5（b）为例考虑一维层流火焰的传播。

火焰锋面的厚度可简单定义为最大温差（

）与最大温度梯度

之比，显然，

是在温度曲线的拐点处，

通常大多数火焰厚度只有几个毫米。

在如此薄的空间区域内要进行结构情况的测量需要非常细心和良好的技巧。

事实上，火焰锋面远不是理想的一维的（即平面的或盘形的）。

由于壁面的摩擦，火焰在管心的速度远大于管壁处。

粘度使火焰锋面变成抛物线形。

此外，不可避免地有浮力存在将抛物面歪曲成如图5-6所示的非对称形。

图5-6管内火焰的形状

还由于向壁面有少量的散热损失。

火焰在壁面处将被淬熄（如果管子非常狭小时损失过大，则火焰的传播会完全受阻）。

由于传播火焰与管壁的接触只有短暂的一刹，管壁不会从火焰的深处获取热量，因而，火焰尚能勉强传播的最小直径（即淬熄距离或淬熄直径）与管壁的材料无关。

如果是定置火焰，则管壁的材料对使火焰得以保持下去的最小管径是有影响的。

取up为火焰速度。

它是火焰沿管子相对于固定空间的观察者的速度。

取us为新鲜反应混合物相对固定观察者的流动速度。

则燃烧速度u0可定义为：

层流火焰锋面沿其自身的法线方向相对于新鲜反应混合物运动的速度。

从此定义出发则火焰速度、新混合气速度及燃烧速度之间有下式的关系:

（5.13）

如火焰传播与新鲜气的流动方向相同用“-"号，反之，用"+"号。

燃烧速度是混合物的化学动力学特征常数。

它与燃烧反应动力学、有无稀释剂、温度及压力有关。

图5-12及图5-13显示了各种混合物的（燃料/氧化剂）比值不同时的燃烧速度的变化情况。

从这些曲线可以看到在化学计量比成分附近燃烧速度最大，与平衡绝热火焰温度随成分变化的形态相似。

由式（5.13）知，如us=u0则up=0，火焰为定置，为定置火焰。

如us＜u0，则火焰会传入新混合气而构成回火。

如us＞u0，则来流使火焰流入燃烧产物脱离火焰固定位置而构成脱火。

回火与脱火的概念用本生灯来考虑（见图5-7）。

图5-7本生灯

燃料气以较高速度从喷口喷出，空气从进气口被吸人，作为一次空气进入混合管内。

如用控制环将进气孔全关，只有纯燃料气从混合管出口流出并形成射流，此时，燃料气流与环境空气相混合产生明亮的扩散火焰。

逐渐打开一次空气进气孔使空气吸入混合管，则可以在扩散火焰内呈现出预混合火焰的蓝色火焰锥。

进一步增加一次空气量，预混合蓝色锥的尺寸逐渐减小，扩散火焰逐渐消失。

如果一次空气正好是化学计量值则只有预混合火焰存在。

与扩散火焰不同，预混合火焰没有那么明亮也短矮得多。

图5-8为本生灯预混合火焰的形状细节（定性的）。

可以看出，这只是近似的锥形体。

火焰尖端处呈圆形，火焰的锥底与管口并不贴合而有一个死区和外悬区存在。

图5-8本生灯火焰锥

从火焰区到新混合剂间存在着某些不稳定的能促进链反应的中间活化原子或根，它们的扩散及热传导是火焰在混合气中传播的主要媒介。

不同混合物及在不同情况时这两种媒介的重要性各不相同。

随火焰曲率半径与火焰厚度的接近，传热与活化粒子的传播都有所增强，使燃烧速度增加，在火焰锥顶处火焰锋面向新混合气一侧逼挤，因而，看到的锥顶比较圆。

当压力很低时，火焰锋面增厚、锥顶明显地变圆。

在管的边缘处出现死区是由于金属管壁的散热所致，热损失导致淬熄而产生死区，火焰不能存在。

按式（5.4c）知火焰锥内的压力稍大于锥外。

一部分未燃混合气能从死区逸出，这种逸出导致了外悬。

基于上述情况。

在本生灯出口不同径向位置处的燃烧速度是不同的，其定性关系如图5-9所示。

如欲用本生灯法测定燃烧速度之精确值，就不能以其火焰顶端及底部的参数为依据。

因火焰顶部燃烧速度过大，而底部又受淬熄作用影响，它们均不能典型地表征待测可燃混合气的燃烧速度，应在1/2半径附近测定燃烧速度。

图5-9本生灯火焰锥中不同径向位置处的燃烧速度

图5-10所示为燃烧速度u0（r）与来流速度us在火焰锋面法线方向之值，它们是不等的。

这种差异使理想的火焰锥被歪曲成图5-8所示形状。

沿喷灯火焰半径方向，在所有us＞u0处火焰面被向外推，而在us＜u0处，火焰面被向内推。

图5-10燃烧速度u0（r）与来流速度差异使火焰变形

由于跨越火焰锋面的各组分的扩散性不等，当某些成分比其他的组分扩散得更快（优先扩散）时会使火焰的结构有很大变化。

在本生灯焰尖端处生成碳烟便是优先扩散出来的一种燃烧产物。

对稳定的本生灯预混合火焰锥，逐步增加预混合物的供应速度，火焰会飘起并被吹跑脱火;另一方面，如逐渐降低预混合物的供应速度，则火焰变得更为扁平或呈“纽扣”型并向喷口靠近，其形状由凸形变成凹形最后向混合管内“回火”，直到熄火并有“勃扑”的响声。

5.4燃烧速度测量的一些问题

常用的测量燃烧速度的基本实验方法有：

喷灯法、长管法和肥皂泡及燃烧弹法。

在喷灯法中火焰为定置的。

用喷灯法及长管法都需要知道火焰的面积以便计算燃烧速度。

因此，我们首先要介绍确定火焰精确面积的技术。

有两类不同的方法——摄影法及粒子跟踪法。

直接摄影法是一种最简单寻求火焰锋面面积的方法，它可以获得火焰发光区的形状及尺寸。

因发光区主要是由燃烧产物中的炽热物（多半是粒子）所产生。

故直接摄影所记录的火焰表面接近于火焰后区。

由于我们所要求的燃烧速度被定义为火焰锋面相对于未燃混合物的速度，为获得精确的uO值，面积应当是图5-5及5-11中靠近新燃料气一侧。

即x=0处的面积。

显然，用直接摄影法所求得的面积与该面积相差较远。

阴影法、纹影法及干涉摄影法是三种专门的火焰摄影技术。

这些技术是基于两种基本物理现象:

①由于火焰使空间密度不均匀（由于温度及成分的不均匀产生）;②当光束通过两种不同折射系数介质的界面时会发生偏折。

由于有偏折的光程比没有偏折的大。

故穿过火焰的光束从光源到显示屏幕的时间要比不经过火焰的长，从而通过干涉摄影法能指示出光束所经历的密度场。

阴影法能显示密度梯度场。

而纹影法则显示密度二阶导数场。

如火焰中的密度场只是由于温度场影响的结果

，则火焰的阴影照片显示的是dT/dx为最大的区域（即温度曲线拐点附近区域）。

另一方面，纹影则指示靠近

为最大值处。

如图5-11所示纹影法所示处最接近于新混合剂。

因此，用纹影摄影所求得的火焰面积最适合于计算燃烧速度uo。

阴影法及直接摄影法会增大火焰面积，导致较大的误差。

但它们的方法最简便，所需的光学装置较简单。

粒子跟踪法也常用来决定火焰面积。

图5-11用直接摄影、阴影法与纹影法各自记录的不同火焰区域

5.5影响燃烧速度的因素

5.5.1燃料/氧化剂比值的影响

图5-12及图5-13所示为一些重要的燃料/氧化剂混合剂的成分对燃烧速度的影响。

一般说来。

可以认为火焰温度最高的混合物其燃烧速度也最大。

从这些图中十分清楚地看到当混合物太浓或太稀时火焰均不能传播，这就形成了燃烧界限的上限及下限。

由图5-12及图5-13可以看到在燃烧界限处的燃烧速度急速降低为零。

图5-12混和物成分对燃烧速度的影响

图5-13燃料百分数对燃烧速度的影响

对大多数混合物而言最大燃烧速度是发生在组分为化学计量比附近。

当以空气为氧化剂时，最大燃烧速度发生在较化学计量比稍浓的一侧。

对H2/空气及CO/空气的火焰，此变化是比较明显的

5.5.2燃料结构的影响

Gerslein，Levine及Wong对大量的碳氢化合物、空气混合物的燃烧速度作了测定，以便了解燃料分子结构对燃烧速度的影响

随着分子量的增加燃烧界限的范围变窄。

图5-14所示为三族烃燃料分子的碳原子数不同时对燃烧速度的影响。

对于饱和碳氢化合物（如烷属烃中的乙烷、丙烷、丁烷、戊烷、巳烷等）的燃烧速度（≈70cm/s）几乎与碳原子数nc无关，对于非饱和烃则nc减少时u0增加;当时nc＜4，u0随nc的增加而急剧下降，然后，随碳分子的进一步增加则uo下降得很缓慢了。

当nc≥8时燃烧速度达到其饱和值而不再变化。

图5-14饱和碳氢化合物和非饱和碳氢化合物

5.5.3压力的影响

Lewis对不同的碳氢/氧/氮/氦混合剂，用定容燃烧研究了压力对燃烧速度的影响。

他按

的比例关系成立的原则，决定了不同混合剂的n值。

图5-15为不同碳氢化合物火焰的压力指数n。

大体上，当燃烧速度低时（如＜50cm/s）随压力的降低而燃烧速度增加，在50~100cm/s范围时与压力无关;当速度很高时（即大于100cm/s）则随压力的降低而燃烧速度减小。

图5-15压力对燃烧速度的影响

在5.6节火焰传播理论中将知道，上述u0（p）的关系表明:

当燃烧速度u0≤50cm/s时总的燃烧反应级数小于2;对于50cm/s＜u0≤100cm/s，总燃烧反应级数为2;对于u0＞100cm/s其反应级数大于2。

Spalding从Levine实验结果得出的结论：

当混合物的燃烧速度u0=25cm/s时总的燃烧反应级数与压力的关系表明总的反应级数为1.4。

而u0=800cm/s的混合物的反应级数为2.5。

5.5.4混合物初始温度的影响

Dugger及Heimel所作试验表明u0与Ts有关。

他们的试验肯定了Mallard及Lechatelser的疑点：

即预热确实使燃烧速度增加。

一般说来，可以用图5-16定性地予以表达。

Dugger为三种混合物的u0随Ts的变化作了测量,如图5-17所示。

由这些数据可以推导出u0∞Tms的关系，m值为1.5~2。

当混合物燃烧速度与速度的依赖关系已经如此明确地确定后，Arrhenius型的温度对燃烧速度的影响就无法用于解释之。

图5-16来流温度对燃烧速度的影响

图5-17来流温度对燃烧速度的影响

5.5.5火焰温度的影响

图5-18所示为几种混合物最终燃烧温度Tf与u0的关系。

此图中的数据系由Bartholone及Sachsse编辑的，它们之间的关系非常鲜明，且火焰温度越高，对uo的影响越强烈。

从这些数据中可以很自然地得出结论：

火焰温度影响着燃烧速度，燃烧速度随火焰温度的增加而增加。

而且就大多数混合物而论，燃烧速度的增加远较火焰温度的增加为快。

因为在高温时易于发生分解反应，在很多情况下使中间反应加速，从而导致了这样的结果。

图5-18火焰温度对燃烧速度的影响

分解反应也使火焰中出现自由根。

这些自由根起着载链子（chaincarrier）的作用，能促进反应与火焰的传播。

接近火焰温度时产生的自由根和原子易于扩散。

因此，原子H（在某种程度上也包括原子O及自由根OH）能显著地增加燃烧速度。

表5-5表明在CO/O2（湿）火焰中H原子的实际当地浓度较当地温度所对应的平衡浓度要大一个数量级。

表明这些原子确实由反应区向预反应区扩散。

表5-5CO火焰燃烧区域中H原子浓度

与火焰的距离/cm

T/k

（平衡值）CH（实际值）

0

2390

2.4×10-3

2.4×10-3

0.002

2630

8.5×10-3

2.27×10-3

0.004

2330

2.3×10-3

2.34×10-3

0.006

2060

4.0×10-3

2.32×10-3

0.006

1740

4.4×10-3

2.29×10-3

0.010

1460

2.2×10-3

2.26×10-3

5.5.6惰性添加剂的影响

CO2，N2，He及Ar等化学惰性的添加剂对可燃混合物的物理特性（如热传导系数，比热容等）有影响。

许多人对这些添加剂的效应作过研究。

在H2/O2、CO/O2及CH4/O2混合物中加大CO2及N2产生了相似的效应：

降低燃烧速度；使燃烧界限变窄；将u0最大值移向燃料百分比含量较少的一侧。

它们的效应可以定性地用图5-20表示；图5-21为测量的数据。

在燃料混合气中有过量的氧化剂或过量的燃料时，则多余的燃料或氧化剂的影响与惰性气体的影响相似。

图5-21惰性组分对燃烧速度的影响

5.5.7活性添加剂的影响

在CO/空气火焰中增加少量的H2后由于链反应效应可使燃烧速度大为增加。

但随着CO大量地被H2置换后，u0与燃料%数曲线移向H2/空气的曲线如图5-22所示。

可燃混合气的燃烧性质逐渐变成了H2/空气混合气的性质。

图5-22H2+CO混合剂在空气中燃烧的燃烧速度

在某些燃料混合剂中添加活性添加剂对燃烧速度的影响较小，且燃烧速度曲线的转移也有其自己的特点。

例如，在CO/空气混合剂中逐渐地用CH4置换CO,则曲线向左移动，当CO仅有5%为CH4置换时，u0的增加达一最大值，如图5-23所示。

显然CO/空气反应速度的增强是由于CH4产生的H原子所致。

图5-23CH4+CO混合剂在空气中燃烧的燃烧速度

当混合剂由两种或更多种可燃混合剂形成，而这些混合剂之间不相互作用以改变它们的反应机构，燃烧速度的变化情况如下:

当由燃烧速度相等的两种或三种混合物以任何比例混合，最终混成的混合物的燃烧速度保持不变。

因此，燃烧速度有限的可燃混合剂的混合物的燃烧速度也是有限的。

同样地，燃烧速度最大的混合物就是由燃烧速度力最大的混合物混合而成的混合物。

4.6火焰传播理论

火焰传播理论涉及到对流体流动方程、传热方程及各种组分的扩散方程的求解，由此才能对火焰的结构有详细的了解（即压力、速度、温度及全部组分的浓度空间分布）和求得燃烧速度。

为了求解，其初始条件及边界条件中应包括有:

混合剂的初始条件;传输特性参数;各组分的热力学参数;化学反应机构及动力学的细节等。

用这种方法求全解的理论不在这里讲述。

这些理论可对火焰的特性获得基本的认识。

运用这些认识人们可以在一给定的情况下来改善（或抑制）燃烧性能。

然而通常就一个工程师而论，他的任务是设计燃烧器或补燃器，或者是判别燃料，氧化剂贮存的易燃性等。

就没有必要对火焰的结构作详细的理解。

他需要的却是大量运用计算燃烧速度的试验公式进行设计等，而不需要很多理论上的细节。

热理论是一种分析燃烧速度的较简单的理论。

它认为控制火焰传播的主要过程是从反应区向预反应区的热传导。

而扩散理论则主张控制过程是携带活性自由根及原子的载链基从反应区向预反应区的扩散。

事实上。

很少有火焰只是由热结构（或是扩散结构）单独控制的。

氢的氧化及湿蒸气或氢与CO的氧化多是扩散机构起着主要作用。

而肼、偶氮甲烷、甲基硝酸盐及N2O的分解则是以热机构为主。

碳氢化合物在空气中或氧气中的燃烧则同时具有热机构及扩散机构的特征。

对各种火焰传播理论的介绍可以在Evans的著作中找到。

5.6.1Zeldovich-Frank-Kamanetskir的热理论

热理论的主要支持者来自俄罗斯的Semenov学院。

现考虑一稳定平面缓燃波的传播。

认为反应速度与温度有强烈的依赖关系（即:

Arrhenius定律型）。

能量守恒微分方程表达了热传导、对流及化学反应间的平衡关系。

如λ为混合物的平均导热系数、cp为其比热容，则一维的能量方程可写成:

（5.14）

如火焰的传播是由左向右并忽略己燃气体向外壁的散热。

则式（5.14）的边界条件如下:

当

时，T=Tf,dT/dx=0

当

时，T=Ts,dT/dx=0（5.15）

按连续流动方程，平均质量流率（ρu）与x无关。

为燃烧反应中燃料的消耗速度[g/（cm3·s）]，它可以用速度方程表示为

（5.16）

式中:

n为反应的总级数;j为燃料的级数;C0和CF分别为氧化剂及燃料的浓度，ΔH为燃烧热。

如图5-24所示，可燃混合气经过火焰锋面时，由于成分及温度是x的函数，故反应速度也是x的函数。

从式（5-16）可知，来流中的反应速度很缓慢但并不为零。

因为Tf<